Курс общей физики, ориентированный на строительные специальности (конспект лекций) (стр. 20 )

31.2. Закон Кирхгофа

Закон Кирхгофа: отношение спектральной плотности энергетической светимости к спектральной поглощательной способности не зависит от природы тела; оно является для всех тел универсальной функцией частоты (длины волны) и температуры:

= rv, T (31.6)

Для черного тела Ачv, T =1, поэтому из закона Кирхгофа вытекает, что Rv, T для черного тела равна rv, T. Таким образом, универсальная функция Кирхгофа rv, T есть не что иное, как спектральная плотность энергетической светимости черного тела. Следовательно, согласно закону Кирхгофа, для всех тел отношение спектральной плотности энергетической светимости к спектральной поглощательной способности равно спектральной плотности энергетической светимости черного тела при той же температуре и частоте.

Из закона Кирхгофа следует, что спектральная плотность энергетической светимости любого тела в любой области спектра всегда меньше спектральной плотности энергетической светимости черного тела (при тех же значеннях Т и v), так как Аv, T < 1, и поэтому Rv, T < r vυ,T. Кроме того, из (31.6) вытекает, что если тело при данной температуре Т не поглощает электромагнитные волны в интервале частот от v, до v+dv, то оно их в этом интервале частот при температуре Т и не излучает, так как при Аv, T=0, Rv, T=0

Используя закон Кирхгофа, выражение для интегральной энергетической светимости черного можно записать в виде

RT= . (31.7)

Для серого тела RсT = АT = АTRе, (31.8)

где Rе = - энергетическая светимость черного тела.

Закон Кирхгофа описывает только тепловое излучение, являясь настолько характерным для него, что может служить надежным критерием для определения природы излучения. Излучение, которое закону Кирхгофа не подчиняется, не является тепловым.

Для практических целей из закона Кирхгофа следует, что тела, обладающие темной и шероховатой поверхностью, имеют коэффициент поглощения, близкий к 1. По этой причине зимой предпочитают носить темную одежду, а летом – светлую. Но тела, имеющие коэффициент поглощения, близкий к единице, обладают и соответственно большей энергетической светимостью. Если взять два одинаковых сосуда, один с темной, шероховатой поверхностью, а стенки другого будут светлыми и блестящими, и налить в них одинаковое количество кипящей воды, то быстрее остынет первый сосуд.

31.3. Законы Стефана — Больцмана и смещения Вина

Из закона Кирхгофа следует, что спектральная плотность энергетической светимости черного тела является универсальной функцией, поэтому нахождение ее явной зависимости от частоты и температуры является важной задачей теории теплового излучения.

Стефан, анализируя экспериментальные данные, и Больцман, применяя термодинамический метод, решили эту задачу лишь частично, установив зависимость энергетической светимости Rе от температуры. Согласно закону Стефана — Больцмана,

Rе = σ Т4, (31.9)

т. е. энергетическая светимость черного тела пропорциональна четвертей степени его термодинамической температуры; σ — постоянная Стефана — Больцмана: ее экспериментальное значение равно 5,67×10-8 Вт/(м2×К4).

Закон Стефана — Больцмана, определяя зависимость Rе от температуры, не дает ответа относительно спектрального состава излучения черного тела. Из экспериментальных кривых зависимости функции rλ,T от длины волны λ (rλ,T = ´ ´ rν,T) при различных температурах (рис.30.2) Рис.31.2.

следует, что распределение энергии в спектре черного тела является неравномерным. Все кривые имеют явно выраженный максимум, который по мере повышения температуры смещается в сторону более коротких волн. Площадь, ограниченная кривой зависимости rλ,T от λ и осью абсцисс, пропорциональна энергетической светимости Rе черного тела и, следовательно, по закону Стефана — Больцмана, четвертей степени температуры.

В. Вин, опираясь на законы термо - и электродинамики, установил зависимость длины волны λmax, соответствующей максимуму функции rλ,T , от температуры Т. Согласно закону смещения Вина,

λmax =b/Т, (31.10)

т. е. длина волны λmax соответствующая максимальному значению спектральной
плотности энергетической светимости rλ,T черного тела, обратно пропорциональна его термодинамической температуре. b — постоянная Вина ее экспериментальное значение равно 2,9×10-3 м×К.

Выражение (31.10) называют законом смещения Вина, оно показывает смещение положения максимума функции rλ,T по мере возрастания температуры в область коротких длин волн. Закон Вина объясняет, почему при понижении температуры нагретых тел в их спектре все сильнее преобладает длинноволновое излучение (например, переход белого каления в красное при остывании металла).

31.4. Формулы Рэлея-Джинса и Планка

Из рассмотрения законов Стефана-Больцмана и Вина следует, что термодинамический подход к решению задачи о нахождении универсальной функции Кирхгофа не дал желаемых результатов.

Строгая попытка теоретического вывода зависимости rλ,T принадлежит Рэлею и Джинсу, которые применили к тепловому излучению методы статистической физики, воспользовшим классическим законом равномерного распределения энергии по степеням свободы.

Формула Рэлея-Джинса для спектральной плотности энергетической светимости черного тела имеет вид:

rν,T =<Е> = kT, (31.11)

где <Е> = kT – средняя энергия осциллятора с собственной частотой ν.

Как показал опыт выражение (31.11) согласуется с экспериментальными данными только в области достаточно малых частот и больших температур. В области больших частот эта формула расходится с экспериментом, а также с законом смещения Вина. И получить закон Стефана–Больцмана из этой формулы приводит к абсурду. Этот результат получил название «ультрафиолетовой катастрофы». Т. е. в рамках классической физики не удалось объяснить законы распределения энергии в спектре черного тела.

В области больших частот хорошее согласие с опытом дает формула Вина (закон излучения Вина):

rν,T =Сν3 А е –Аν/Т, (31.12)

где rν,T - спектральная плотность энергетической светимости черного тела, С и А – постоянные величины. В современных обозначениях с использованием

постоянной Планка закон излучения Вина может быть записан в виде

rν,T = . (31.13)

Правильное, согласующееся с опытными данными выражение для спектральной плотности энергетической светимости черного тела было найдено Планком. Согласно выдвинутой квантовой гипотезе, атомные осцилляторы излучают энергию не непрерывно, а определенными порциями – квантами, причем энергия кванта пропорциональна частоте колебаний

Е0 =hν = hс/λ,

где h=6,625×10-34Дж×с – постоянная Планка. Так как излучение испускается порциями, то энергия осциллятора Е может принимать лишь определенные дискретные значения, кратные целому числу элементарных порций энергии Е0

Е = nhν (n = 0,1,2…).

В данном случае среднюю энергию <Е> осциллятора нельзя принимать равной kT.

В приближении, что распределение осцилляторов по возможным дискретным состояниям подчиняется распределению Больцмана, средняя энергия осциллятора равна

<Е> = , (31.14)

а спектральная плотность энергетической светимости определяется по формуле

rν,T =. (31.15)

Планк вывел для универсальной функции Кирхгофа формулу

rν,T = , (31.16)

которая согласуется с экспериментальными данными по распределению энергии в спектрах излучения черного тела во всем интервале частот и температур.

Из формулы Планка, зная универсальные постоянные h, k и с, можно вычислить постоянные Стефана-Больцмана σ и Вина b. И наоборот. Формула Планка хорошо согласуется с экспериментальными данными, но и содержит в себе частные законы теплового излучения, т. е. является полным решением задачи теплового излучения.

31.5. Оптическая пирометрия

Законы теплового излучения используются для измерения температуры раскаленных и самосветящихся тел (например, звезд). Методы измерения высоких температур, использующие зависимость спектральной плотности энергетической светимости или интегральной энергетической светимости тел от температуры, называются оптической пирометрией. Приборы для измерения температуры нагретых тел по интенсивности их теплового излучения в оптическом диапазоне спектра называются пирометрами. В зависимости от того, какой закон теплового излучения используется при измерении температуры тел, различают радиационную, цветовую и яркостную температуры.

1. Радиационная температура — это такая температура черного тела, при которой его энергетическая светимость Rе равна энергетической светимости Rт исследуемого тела. В данном случае регистрируется энергетическая светимость исследуемого тела и по закону Стефана — Больцмана вычисляется его радиационная температура:

Тр= .

Радиационная температура Тр тела всегда меньше его истинной температуры Т.

2. Цветовая температура. Для серых тел (или тел, близких к ним по свойствам) спектральная плотность энергетической светимости

Rλ,Τ = ΑΤ rλ,Τ,

где Ат=сопst<1. Следовательно, распределение энергии в спектре излучения серого тела такое же, как и в спектре черного тела, имеющего ту же температуру, поэтому к серым телам применим закон смещения Вина. Зная длину волны λmах, соответствующую максимальной спектральной плотности энергетической светимости Rλ,Τ исследуемого тела, можно определить его температуру

Тц = b/ λmах,

которая называется цветовой температурой. Для серых тел цветовая температура совпадает с истинной. Для тел, которые сильно отличаются от серых (например, обладающих селективным поглощением), понятие цветовой температуры теряет смысл. Таким способом определяется температура на поверхности Солнца (Тц =6500 К) и звезд.

3. Яркостная температура Тя, — это температура черного тела, при которой для определенной длины волны его спектральная плотность энергетической светимости равна спектральной плотности энергетической светимости исследуемого тела, т. е.

rλ,Τ= Rλ,Τ,

где Т –истинная температура тела, которая всегда выше яркостной.

В качестве яркостного пирометра обычно используется пирометр с исчезающей нитью. В данном случае изображение нити пирометра становится неразличимым на фоне поверхности раскаленного тела, т. е. нить как бы «исчезает». Используя проградуированный по черному телу миллиамперметр, можно определить яркостную температуру.

31.6. Тепловые источники света

Свечение раскаленных тел используется для создания источников света. Черные тела должны быть наилучшими тепловыми источниками света, так как их спектральная плотность энергетической светимости для любой длины волны больше спектральной плотности энергетической светимости нечерных тел, взятых при одинаковых температурах. Однако оказывается, что для некоторых тел (например, вольфрама), обладающих селективностью теплового излучения, доля энергии, приходящаяся на излучение в видимой области спектра, значительно больше, чем для черного тела, нагретого до той же температуры. Поэтому вольфрам, обладая еще и высокой температурой плавления, является наилучшим материалом для изготовления нитей ламп.

Температура вольфрамовой нити в вакуумных лампах не должна превышать 2450К, поскольку при более высоких температурах происходит ее сильное распыление. Максимум излучения при этой температуре соответствует длине волны 1,1 мкм, т. е. очень далек от максимума чувствительности человеческого глаза (0,55 мкм). Наполнение баллонов ламп инертными газами (например, смесью криптона и ксенона с добавлением азота) при давлении 50 кПа позволяет увеличить температуру нити до 3000 К, что приводит к улучшению спектрального состава излучения. Однако светоотдача при этом не увеличивается, так как возникают дополнительные потери энергии из-за теплообмена между нитью и газом вследствие теплопроводности и конвекции. Для уменьшения потерь энергии за счет теплообмена и повышения светоотдачи газонаполненных ламп нить изготовляют в виде спирали, отдельные витки которой обогревают друг друга. При высокой температуре вокруг этой спирали образуется неподвижный слой газа и исключается теплообмен вследствие конвекции. Энергетический к. п.д. ламп накаливания в настоящее время не превосходит 5%.

31.7. Теплообмен излучением между поверхностями в помещении

Закон Стефана-Больцмана строго соблюдается для черных тел. Однако его можно применить и для серых тел, к которым относится большинство строительных материалов.

Значение коэффициента s излучения поверхностей зависит от вида материала, его химического состава и главное характера поверхности. Шероховатые поверхности имеют большее значение s, полированные – меньшее. Например, для шлакоблока с шероховатой поверхностью s =5,1 Вт/(м2К4), а для алюминиевой фольги s =0,46 Вт/(м2К4).

Между двумя телами, имеющими различную температуру поверхностей, всегда происходит лучистый теплообмен. Например, если две параллельные плоскости расположены на сравнительно близком расстоянии друг от друга, количество излучающей теплоты при лучистом теплообмен:

Q = S,

где s1 и s2 - коэффициенты излучения поверхностей, Вт/(м2К4);

Т1, Т2 – абсолютная температура излучающих поверхностей, К;

S – площадь излучающей поверхности, м2.

ГЛАВА 32. ФОТОЭФФЕКТ. ДВОЙСТВЕННАЯ ПРИРОДА СВЕТА

32.1. Виды фотоэлектрического эффекта. Законы внешнего фотоэффекта

Внешним фотоэлектрическим эффектом (фотоэффектом) называется испускание электронов веществом под действием электромагнитного излучения. Фотоэффект обнаружен Г. Герцем, наблюдавшим усиление процесса разряда при облучении искрового промежутка ультрафиолетовым излучением.

Первые фундаментальные исследования фотоэффекта выполнены русским ученым . Принципиальная схема для исследования фотоэффекта приведена на рис. 32.1. Два электрода (катод К из исследуемого металла и анод А — в схеме Столетова применялась металлическая сетка) в вакуумной трубке подключены к батарее так, что с помощью потенциометра R можно изменять не только значение, но и знак подаваемого на них напряжения. Ток, возникающий при освещении катода монохроматическим светом (через кварцевое окошко), измеряется включенным в цепь миллиамперметром.

Внутренний фотоэффект — это вызванные электромаг - Рис.32.1.

нитным излучением переходы электронов внутри полупроводника или диэлектрика из связанных состояний в свободные без вылета наружу.

В результате концентрация носителей тока внутри тела увеличивается, что приводит к возникновению фотопроводимости (повышению электропроводности полупроводника или диэлектрика при его освещении) или к возникновению э. д.с.

Вентильный фотоэффект, являющийся разновидностью внутреннего фотоэффекта, — возникновение э. д.с. (фото-э. д.с.) при освещении контакта двух разных полупроводников или полупроводника и металла (при отсутствии внешнего электрического поля). Вентильный фотоэффект открывает, таким образом, пути для прямого преобразования солнечной энергии в электрическую.

На рис. 32.1 приведена экпериментальная установка для исследования вольт-амперной характеристики фотоэффекта зависимости фототока I, образуемого потоком электронов, испускаемых катодом под действием света, от напряжения между электродами. Вольт-амперная характеристика фотоэффекта приведена на рис.32.2. Такая зависимость соответствует двум различным освещенностям Ее, катода (частота света в обоих случаях одинакова). По мере увеличения напряжения U в цепи фототок постепенно возрастает, т. е. все большее число фотоэлектронов достигает анода. Пологий характер кривых показывает, что электроны вылетают из катода с различными скоростями. Максимальное значение тока Iнас — фототок насыщения — определяется таким значением напряжения U, при котором все электроны, испускаемые катодом, достигают анода:

Iнас =еп, (32.1)

где п число электронов, испускаемых катодом в 1с.

Из вольтамперной характеристики следует, что при U=0 фототок не исчезает. Следовательно, электроны, выбитые светом из катода, обладают некоторой начальной скоростью, а значит, и отличной от нуля кинетической энергией и могут достигнуть анода без внешнего поля. Для того чтобы Рис.32.2.

фототок стал равным нулю, необходимо приложить задерживающее напряжение U0. При U = U0 ни один из электронов, даже обладающий при вылете из катода максимальной скоростью, не может преодолеть задерживающего поля и достигнуть анода. Следовательно,

mυ2 max/2=еU0, (32.2)

т. е., измерив задерживающее напряженне U0, можно определить максимальное значение скорости и кинетической энергии фотоэлектронов.

При изучении вольт-амперных характеристик разнообразных материалов при различных частотах падающего на катод излучения и различных энергетических освещенностях катода и обобщения полученных данных были установлены следующие три закона внешнего фотоэффекта.

Первый закон фотоэффекта: при фиксированной частоте падающего света число фотоэлектронов, вырываемых из катода в единицу времени, пропорциоиально интенсивности света (сила фототока насыщения пропорпиональна энергетической освещенности Ее, катода).

Второй закон фотоэффекта: Максимальная начальная скорость (максимальная начальная кинетическая энергия) фотоэлектронов не зависит от интенсивности падающего света, а определяется только его частотой v.

Третий закон фотоэффекта: Для каждого вещества существует красная граница фотоэффекта, т. е. минимальная частота света (зависящая от химической природы вещества и состояния его поверхности), ниже которой фотоэффект невозможен.

32.2. Уравнение Эйнштейна для внешнего фотоэффекта

А. Эйнштейн показал, что явление фотоэффекта и его закономерности могут быть объяснены на основе квантовой теории фотоэффекта. Согласно которой, свет частотой ν не только испускается, как это предполагал Планк, но и распространяется в пространстве и поглощается веществом отдельными порциями (квантами), энергия которых Е0 = hν. Кванты электромагнитного излучения получили название фотонов.

Энергия падающего фотона hν расходуется на совершение электроном работы выхода А из металла и на сообщение вылетевшему фотоэлектрону кинетической энергии mυ2max/2. По закону сохранения энергии,

hν=А + mυ2max/2. (32.3)

Уравнение (32.3) называется уравнением Эйнштейна для внешнего фотоэффекта. Из уравнения (32.3) непосредственно следует, что максимальная кинетическая энергия фотоэлектрона линейно возрастает с увеличением частоты падающего излучения и не зависит от его интенсивности (числа фотонов), так как ни А, ни v от интенсивности света не зависят. Так как с уменьшением частоты света кинетическая энергия фотоэлектронов уменьшается (для данного металла А=сопst), то при некоторой достаточно малой частоте ν=ν0 кинетическая энергия фотоэлектронов станет равной нулю и фотоэффект прекратится. Согласно изложенному получим, что

ν0 =А/h, (32.4)

ν0 - красная граница фотоэффекта для данного материала. Она зависит лить от работы выхода электрона, т. е. от химической природы вещества и состояния его поверхности.

32.3. Масса и импульс фотона. Давление света

Согласно гипотезе световых квантов Эйнштейна, свет испускается, поглощается и распространяется дискретными порциями (квантами), названными фотонами. Энергия фотона Е=hν. Его масса находится из закона взаимосвязи массы и энергии:

mф = hν/с2. (32.5)

Фотон — элементарная частица, которая всегда движется со скоростью света и имеет массу покоя, равную нулю. Следовательно, масса фотона отличается от массы таких элементарных частиц, как электрон, протон и нейтрон, которые обладают отличной от нуля массой покоя и могут находиться в состоянии покоя.

Импульс фотона рф равен:

рф = ε0 /с = hν/с. (32.6)

Фотон, как и любая другая частица, характеризуется энергией, массой и импульсом. Выражения (32.5) и (32.6) связывают корпускулярные характеристики фотона — массу, импульс и энергию — с волновой характеристикой света – его частотой. Если фотоны обладают импульсом, то свет, должен оказывать давление на поверхность.

Согласно квантовой теории, давление света на поверхность обусловлено тем, что каждый фотон при соударении с поверхностью передает ей свой импульс.

Рассчитаем с точки зрения квантовой теории световое давление, оказываемое на поверхность тела потоком монохроматического излучения (частота ν), падающего перпендикулярно поверхности.

Если в единицу времени на единицу площади поверхности тела падает N фотонов, то при коэффициенте отражения ρ света от поверхности тела ρN - фотонов отразится, а (1-ρ)N— поглотится.

Каждый поглощенный фотон передает поверхности импульс рф =hν/с, а каждый отраженный — 2рф =2hν/с (при отражении импульс фотона изменяется на рф). Давление света на поверхность равно импульсу, который передают поверхности в 1с N фотонов:

Р = 2ρN + (1- ρ ) N = (1+ ρ) N, (32.7)

N hν =Ее, есть энергия всех фотонов, падающих на единицу поверхности в единицу времени, т. е. энергетическая освещенность поверхности, а Ее/с= ω— объемная плотность энергии излучения. Поэтому давление, производимое светом при нормальном падении на поверхность,

Р = Ее/с (1+ ρ ) = ω (1+ ρ ). (32.8)

Давление света одинаково успешно объясняется и волновой, и квантовой теорией. Экспериментальное доказательство существования светового давления на твердые тела и газы дано в опытах . В частности оказалось, что давление света на зеркальную поверхность вдвое больше, чем на зачерненную.

32.4. Эффект Комптона и его элементарная теория

Наиболее полно корпускулярные свойства света проявляются в эффекте Комптона. Комптон, исследуя рассеяние монохроматического ренттеновского излучения веществами с легкими атомами (парафин, бор), обнаружил, что в составе рассеянного излучения наряду с излучением первоначальной длины волны наблюдается также более длинноволновое излучение.

Опыты показали, что разность Δλ=λ΄-λ не зависит от длины волны λ падающего излучения и природы рассеивающего вещества, а определяется только углом рассеяния θ:

Δλ=λ΄-λ =2λс sin2, (32.9)

где λ΄— длина волны рассеянного излучения, λс — комптоновская длина волны
(при рассеянии фотона на электроне λс =2,426 пм).

Эффектом Комптона называется упругое рассеяние коротковолнового электромагнитного излучения (рентгеновского и γ-излучений) на свободных (или слабосвязанных) электронах вещества, сопровождающееся увеличением длины волны.

Этот Эффект не укладывается в рамки волновой теории, согласно которой длина волны при рассеянии меняться не должна: под действием периодического поля световой волны электрон колеблется с частотой поля и поэтому излучает рассеянные волны той же частоты.

Объяснение эффекта Комптона дано на основе квантовых представлений о природе света. Эффект Комптона — результат упругого столкновения рентгеновских фотонов со свободными электронами вещества (для легких атомов электроны слабо связаны с ядрами атомов, поэтому их можно считать свободными). В процессе этого столкновения фотон передает электрону часть своих энергии и импульса в соответствии с законами их сохранения.

Рассмотрим упругое столкновение двух частиц (рис.32.3) – налетающего фотона, обладающего импульсом рф = hν/с и энергией Еф = hν, с покоящимся свободным электроном (энергия покоя W0 = m0с2; m0 – масса покоя электрона). Фотон, столкнувшись с электроном, передает ему часть своей энергии и импульса и изменяет направление движения (рассеивается). Уменьшение энергии фотона означает увеличение длины волны рассеянного излучения. При каждом столкновении выполняются законы сохранения энергии и импульса.

Согласно закону сохранения энергия

W0 + Еф = W+ Еф', (32.10)

а согласно закону сохранения импульса

рф = ре + рф', (32.11)

где W0 = m0с2 – энергия электрона до столкновения, Еф = hν – энергия налетающего фотона, W=- энергия электрона после столкновения, Еф' = hν' – энергия рассеянного фотона. Подставим в выражение (32.10) значения величин и представив (32.11) в соответствии с рис. 32.3, получим

m0с2+ hν = + hν', (32.12)

= + - 2vv'соsθ. (32.13)

Решая уравнения (32.12) и (32.13) совместно, получим

m0с2(ν- ν') = hvν'(1 – соsθ). (32.14)

Поскольку v = с/λ, v' = с/λ' и Δλ=λ΄-λ, получим

Δλ= sin2 . (32.15)

Выражение (32.15) есть не что иное, как полученная экспериментально Комптоном формула (32.9).

Наличие в составе рассеянного излучения несмещенной линии (излучения первоначальной длины волны) можно объяснить следующим образом. При рассмотрении механизма рассеяния предполагалось, что фотон соударяется лишь со свободным электроном. Однако если электрон сильно связан с атомом, как это имеет место для внутренних электронов (особенно в тяжелых атомах), то фотон обменивается энергией и импульсом с атомом в целом. Так как масса атома по сравнению с массой электрона очень велика, то атому передается лишь ничтожная часть энергии фотона. Поэтому в данном случае длина волны рассеянного излучения практически не будет отличаться от длины волны падающего излучения.

Эффект Комптона не может наблюдаться в видимой области спектра, поскольку энергия фотона видимого света сравнима с энергией связи электрона с атомом, при этом даже внешний электрон нельзя считать свободным.

Эффект Комптона наблюдается не только на электронах, но и на других заряженных частицах, например протонах, однако из-за большой массы протона его отдача «просматривается» лишь при рассеянии фотонов очень высоких энергий.

Как эффект Комптона, так и фотоэффект на основе квантовых представлений обусловлены взаимодействием фотонов с электронами. В первом случае фотон рассеивается, во втором — поглощается. Рассеяние происходит при взаимодействии фотона со свободным электроном, а фотоэффект — со связанными электронами. При столкновении фотона со свободным электроном не может произойти поглощения фотона, так как это находится в противоречии с законами сохранения импульса и энергии. Поэтому при взаимодействии фотонов со свободными электронами может наблюдаться только их рассеяние, т. е. эффект Комптона.

32.5. Применение фотоэффекта

На явлении фотоэффекта основано действие фотоэлектронных приборов, получивших разнообразное применение в различных областях науки и техники. В настоящее время практически невозможно указать отрасли производства, где бы не использовались фотоэлементы — приемники излучения, работающие на основе фотоэффекта и преобразующие энергию излучения в электрическую.

Простейшим фотоэлементом с внешним фотоэффектом является вакуумный фотоэлемент. Он представляет собой откачанный стеклянный баллон, внутренняя поверхность которого (за исключением окошка для доступа излучения) покрыта фоточувствительным слоем, служащим фотокатодом. В качестве анода обычно используется кольцо или сетка, помещаемая в центре баллона. Фотоэлемент включается в цепь батареи, э. д.с. которой выбирается такой, чтобы обеспечить фототок насыщения. Выбор материала фотокатода определяется рабочей областью спектра: для регистрации видимого света и инфракрасного излучения используется кислородно-цезиевый катод, для регистрации ультрафиолетового излучения и коротковолновой части видимого света — сурьмяно-цезиевый. Вакуумные фотоэлементы безынерционны, и для них наблюдается строгая пропорциональность фототока интенсивности излучения. Эти свойства позволяют использовать вакуумные фотоэлементы в качестве фотометрических приборов, например фотоэлектрический экспонометр, люксметр (измеритель освещенности) и т. д.

Для увеличения интегральной чувствительности вакуумных фотоэлементов (фототок насыщения, приходящийся на 1 лм светового потока) баллон заполняется разреженным инертным газом (Аr или Ке при давлении а 1,3—13 Па). Фототок в таком элементе, называемом газонаполненным, усиливается вследствие ударной ионизации молекул газа фотоэлектронами. Интегральная чувствительность газонаполненных фотоэлементов (1 мА/лм) гораздо выше, чем для вакуумных (20—150 мкА/лм), но они обладают по сравнению с последними большей инерционностью (менее строгой пропорциональностью фототока интенсивности излучения), что приводит к ограничении области их применения.

Для усиления фототока применяются фотоэлектронные умножителя, в которых наряду с фотоэффектом используется явление вторичной электронной эмиссии. Размеры фотоэлектронных умножителей немного превышают размеры обычной радиолампы, общий коэффициент усиления составляет »107 (при напряжении питания 1—1,5 кВ), а их интегральная чувствительность может достигать 10 А/лм. Поэтому фотоэлектронные умножители начинают вытеснять фотоэлементы, правда, их применение связано с использованием высоковольтных стабилизированных источников питания, что несколько неудобно.

Фотоэлементы с внутренним фотоэффектом, называемые полупроводниковыми фотоэлементами или фотосопротивлениями (фоторезисторами), обладают гораздо большей интегральной чувствительностью, чем вакуумные. Для их изготовления используются РЬS, CdS, РbSе и некоторые другие полупроводники. Если фотокатоды вакуумных фотоэлементов и фотоэлектронных умножителей имеют красную границу фотоэффекта не выше 1,1 мкм, то применение фотосопротивлений позволяет производить измерения в далекой инфракрасной области спектра (3-4 мкм), а также в областях рентгеновского в гамма-излучений. Кроме того, они малогабаритны и имеют низкое напряжение питания. Недостаток фотосопротивлений — их заметная инерционность, поэтому они непригодны для регистрации быстропеременных световых потоков.

Фотоэлементы с вентильным фотоэффектом, называемые вентильными фотоэлементами (фотоэлементами с запирающим слоем), обладая, подобно элементам с внешним фотоэффектом, строгой пропорциональностью фототока интенсивности излучения, имеют большую по сравнению с ними интегральную чувствительность (примерно 2—30 мА/лм) и не нуждаются во внешнем источнике э. д.с. К числу вентильных фотоэлементов относятся германиевые, кремниевые, селеновые, купроксные, сернисто-серебряные и др.

Кремниевые и другие вентильные фотоэлементы применяются для создания солнечных батарей, непосредственно преобразующих световую энергию в электрическую. К. п.д. этих батарей составляет 10% и, как показывают теоретические расчеты, может быть доведен до »22%, что открывает широкие перспективы их использования в качестве источников электроэнергии для бытовых и производственных нужд.

Рассмотренные виды фотоэффекта и созданные на их основе приборы используются также в производстве для контроля, управления и автоматизации различных сложных технологических процессов при создании строительных материалов.

ГЛАВА 33. ОСНОВЫ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ

33.1. Корлускулярно-волновой дуализм свойств вещества

Луи де Бройль, развивая представления о двойственной корпускулярно-волновой природе света, гипотезу об универсальности корпускулярно-волнового дуализма. Де Бройль утверждал, что не только фотоны, но и электроны и любые другие частицы материи наряду с корпускулярными обладают также волновыми свойствами.